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Bestimmung der Kernquadrupolmomente der radioaktiven Isotopen Cs135 und Cs137.

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Bes timmung der Kernquadrup o homente
der radioaktiven Isotopen Cs135und Cs13'
iron H . B u c k u , H . K o p f e r m a n n und E . fir. Otten
Mit 9 Abbildungen
Herrn Professor Dr. Wulther Gerlach zurn 70. Geburtstuqe qeuidmet
In ha1tsii bersicht
Mit Hilfe der Doppelresonanzmethode wurden Hochfrequenziibergange
in der Hyperfeinstruktur (im folgenden Hfs) des angeregten 7 2P3,2-Termsdes
Cs I-Spektrums nachgewiesen l). Die Messungen wurden an einer 0,2 mCProbe eines Spaltproduktes durchgefiihrt, das die radioaktiven Isotopeii
Cs1= und Cs13' sowie das stabile Reinisotop Cs 133 in annahernd gleicher Haufigkeit enthielt. Fur die Kernyuadrupolmomente der radioaktiven Isotopen
ergaben sich die Werte
Q ( C S ~=
~ ~(+
) 0,049 & 0,002) .
Q(Cs137 = (+0,050
ern2
0,002) . 1 0 P cm2.
Einleitung
Die wenigen bisher bekannten elektrischen Quadrupolmomente tler Kerne
mit Neutronenzahlen nahe bei N = 82 haben erwartungsgemaB kleine Werte.
Sie zeigen - siehe Tab. 1 - keinen systematischen Gang mit der Neutronenzahl, was bei ieweils verschiedener Zahl der Protonen von vornherein
auch nicht erwartet
Tabelle 1
werden kann.
Quadrupolinomente r o n Kernen nahc dcr Seutronenzahl
Es liegt deshalb
,37=
82
nahe, nach weiteren QWerten in diesem B ~ - Element Massenzahl
2
A'
Q in I O P * cm2
reich zu suchen, speziell
C's
133
78
- 0,003
bei verschiedenen KerLa
139
57 1 82
03
nen desselben ElemenPr ,
141
55 , 82
59
0,05
tes, urn so die Wirkung,
die der Einbau von Neutronen in Kerne bei konstantem Z auf die GroBe cler
Q-Werte hat, zu studieren. Hier bieten sich die beiden radioaktiren Isotopen
cles Caesiums, Cs135 (AT = 80) und Cs13' (N = 8 2 ) , an, die als Spaltprodukte
zusammen mit dem stabilm Cs133 (N = 78) in annahernd gleichem Mischungsverhaltnis erhaltlich sind2). Von ihnen ist das CslZ5quasi stabil (Halba-erts-
I
1
1
1)
2)
1
I
I
I
-
--+
Eine rorlZufige Mitteilung dcr Verfasser erschien : Eaturniss. 46, 620 (1958).
Gcliefcrt r o n the Radiochemical Centre, Amcrsham (Ruclringhamshirc), (;. I<.
40
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 4. 19.59
zeit etwa 3 . 106 Jahre). Das Cs13’ mit einer Halbwertszeit von etwa 30 Jahren
bestimmt die Aktivitat des Praparates und zwingt fur eine Hyperfeinstrukturuntersuchung zu kleinen Substanzmengen. Von den moglichen Methoden, die
man hier anwenden kann, schien uns die Doppelresonanzmethode 3, die gegebene zu sein, da sie gestattet, mit hinreichend kleinen Proben zu arbeiten und
die ersten angeregten Zustande mit der Genauigkeit einer Hochfrequenzmethode zu analysieren.
Untersucht wurde der 7 2P3,,-Term des Cs I-Spektrums, der gegeniiber
dem 6 2P3,,-Term den Vorteil der zehnmal langeren naturlichen Lebensdauer,
d. h. der zehnfach kleineren Linienbreite der Hochfrequenzlinien hat (Av=
2,7 MHz). fjber Doppelresonanzuntersuchungen lagen fur das stabile Isotop
Cs133 auaerdem bereits Erfahrungen v0r4). Der 7 2P3,,-Term laBt sich durch
die blaue Resonanzlinie 1 = 4555 d vom Grundzustand (6 25,,,)
gut anregen.
Um dieHfs-Terme des angeregten Zustandes abweichend von ihren statistischen
Gewichten zu besetzen, erfolgte die Anregung mit linear polarisiertem Licht,
wodurch erreicht wird, daB die Resonanzstrahlung, die im Versuch senkrecht
zum eingestrahlten Licht beobachtet wird, partiell polarisiert ist. Hochfrequenzubergange zwischen den Hfs-Niveaus des angeregten Zustandes
wirken auf eine Angleichung der Besetzungszahlen an das statistische Gleichgewicht hin und fuhren dadurch zu einer Depolarisation des Resonanzlichtes,
die mittels eines Analysators als Intensitatsanderung durch einen Photomultiplier nachgewiesen wird. Uber das Ergebnis dieser Versuche wird im
folgenden berichtet.
Theoretische nberlegungen
Die Isotopen
Csl% und Cs13’ haben alle die Kerndrehimpulsquantenzahl I = 712, was zur Folge hat,daB der 72P3,,-Term fur jedes von ihnen in
4 Hfs-Terme mit den Gesamtdrehimpulsquantenzahlen F = 5, 4, 3 und 2
aufspaltet (Abb. 1). Die Abstande der Hfs-Terme vom Schwerpunkt sind
beim Fehlen eines aul3eren Magnetfeldes in Frequenzeinheiten gegeben durch 5 ,
AC
B (3/2) C (C 1) - 21 (I 1)____
J (J 1)
v=-+---(1)
2
4
I ( 2 1 - 1)J ( 2 5 - 1)
~
mit C = F ( F
faktor
+
+
+
+ 1)- J ( J + 1)- 1(1+ l),dem magnetischen Aufspaltungs-
und der Quadrupolkopplungskonst anten
Dabei sind: p B = Bohrsches Magneton, h = Plancksche Konstante, m,
und mB = Massen von Elektron und Proton, F , J, I und 1 = Drehimpulsquantenzahlen, F, und R, = relativistische Korrekturen, F,lR, = 0,94 fur
Cs, g, = p,/I, p, = magnetisches Kerndipolmoment gemessen in Kernmagnetonen, 6 bzw. E = Volumenkorrekturen fur die elektrische Kernladung
bzw. fur die Kernmagnetisierung.
. .- .
- ._
-
A. K a s t l e r u. J. Brossel, C. R. Acad. Sci. (Paris) 229,1213 (1949); J. Brossel
u. F. B i t t e r , Physic. Rev. 86,308 (1952); A. K a s t l e r , J. Opt. SOC.Amer. 47,460 (1957).
4, K. H. Althoff, 2. Physik 141, 33 (1955).
5 , Siehe z. B. H. Kopfermann, Kernmomente. 2. Aufl. Frankfurt/Main 1956.
3,
H . Bticka, H . Kopfermann
11.
E . W . Ollen: Quadrupolmoinente
1‘011
Cs135 and C P 7
41
Aus (1) folgt fur die Ubergangsfrequenzei zwischen den 4 Hfs-Termen
des 2P3,,-Zustandes ;
F = 5 +P F = 4: v ~ =, 5~A
(517) B
+
F = 4 + + F = 3 : v4;*=4A - ( 2 / 7 ) B
(2)
P = 3 c t F = 2 : ~ 3 , ~ = 3- (A5 / 7 ) B .
Da die relativen Verhfiltnisse der g,-Faktoren von Cs135 und Cs13’, bezogen
auf C S ’ ~ ~bekannt
,
sind6), 1aBt sich aus dem gemessenen A-Paktor des Cs133,
der den Wert A = (16,609 f 0,005) MHz
hat’), die Lage der Komponenten des
Cs135 und des Cs13’ , wie sie sich ohne
Quadrupolaufspaltung ergeben wiirden,
berechnen (magnetische Aufspaltung),
w-ie in Tab. 2 aufgefuhrt.
Die Linienbreite von etwa 3MHz bewirkt eine teilweise ifberlappung der
drei Isotopenkomponenten in jedem
ifbergang. J e nach GroRe uncl Vorzeichen der Q-Werte von Cs135 und Cs13’
werdeii in jeder Gruppe die wirklich
beobachtbaren Komponenten gegeri die
in Tab. 2 angegebenen Lagen verschoben sein, was die Auflosung vergroRerii oder verkleinern kann. Wegen
tler erwahnten Uberlappungen sollte es
aber kaum moglich sein, in allen drei
ubergangen fur jedes Isotop die Lage
seiner Komponenten so genau zu messen,
daR man \vie ublich nach (2) a m den drei
Frequenzen die beiden Unbekaniiten A
und B - und damit Q - mit guter Ge3iiauigkeit festlegen kann. Deshalb er- Abb. 1. Termschema und Hypcrfeinschieii uns der sicherste Weg der zu struktur cines C’s-Isotopsmit I = 7/2,
sein, iiinerhalb des bestaufgelosten Uberp, und Q positiv
‘rabelle 2
Magnetische Aufspaltung in den Hfs-ubergangen des 7 *P3,,-Terms
rs133
39,4
‘
rs135
30
1
(‘5137
30,6
1
1
1,05820
0,00008
1,10058
& 0,00013
83,05
3=0,03
66,44
1
49,83
87,88
70,30
52,73
&0,03
91,40
&0,03
73,12
54,84
42
A71naIcn der Physik. 7 . Folge. Band 4. 1959
ganges die Abstande der wirklich beobachteten Isotopenkomponenten von
den magnetischen Lagen, wie sie in Tab. 2 angegeben sind, als die elektrischen, durch die Kernquadrupolmomente hervorgerufenen Aufspaltungsanteile anzusprechen und daraus nach ( 2 ) und ( l a , b) B und Q zu ermitteln.
Das Verfahren liegt hier insofern giinstig, als die in Tab. 2 angegebenen
g,-Verhaltnisse aus 9,-Werten gebildet sind, welche aus Atomstrahluntersuchungen am 0 2S,I,-Grundzustand der Cs-Isotopen bei sehr hohen C-Feldstarken bestimmt wurden6). I m Gegensatz zu der iiblichen Methode, aus den
gemessenen Hfs-Abstanden die A-Werte und aus diesen nach ( l a ) die g,Werte zu ermitteln, wobei die beiden Volumenkorrekturen in ( l a ) eingehen,
ist man bei hohen C-Feldstarken in der Lage, den g,-Wert direkt zu messen.
Deshalb ist die Genauigkeit des letzten Verfahrens nicht durch die Unsicherheiten der 6- und &-KorrekturenbeeinfluOt. Da andererseits die entsprechenden
Korrekturen beim 72P,/2-Term extrem klein sind, konnen sie bei diesem Zustand vernachlassigt werden, ohne die von uns fur die Q-Messung erzielte
Genauigkeit zu verschlechtern.
Experimentelle Einzelheiten
Wie erwartet, eignet sich der Ubergang F = 5 <-* F = 4 am besten zur
vorgeschlagenen Analyse, da bei ihm die Uberlagerung der drei Komponenten
am geringsten ist (s. Abb. 3 ) . Die Auswertung einer solchen Uberlagerungskurve ist nur bei gutem Signalrauschverhaltnis und hoher Konstanz aller
in die Signalhohe eingehenden Parameter moglich. I m folgenden werden
wesentliche Einzelheiten der Apparatur in dieser Hinsicht beschrieben.
Das der Signalamplitude iiberlagerte Rauschen ist hauptsachlich den
statistischen Schwankungen des auf die Photokathode des Multipliers (RCA,
IP 21) auffallenden Lichtes zuzuschreiben, das sich aus etwa 80% Resonanzlicht und 20% Streulicht zusammensetzte. Da das Verhaltnis der Rauschamplitude zum Multipliergesamtstrom mit wachsender Lichtintensitat abnimmt, wurde fur eine intensive Lichtquelle und lichtstarke Abbildung Sorge
getragen. Bei einer Multiplierverstarkung von etwa l o 6 wurde ein Multiplierstrom von etwa 10 pA erzielt. Mit einer Zeitkonstanten von 10 Sekunden
betrug das Rauschen dsnn etwa den 10-4ten Teil des Gesamtstrolnes.
Als Lichtquelle dien te eine elektrodenlose Hochfrequenzentladung bei
enthaltenden GefaB aus alkalifestem
etwa 30 MHz in einem nur stabiles
Glas”). Da langfristige Schwankungen der Intensitat des anregenden Lichtes
zu unerwiinschten Verformungen tier Uberlagerungskurven fuhren, wurden
fur die Lichtquelle folgende Stabilisierungsvorkehrungen getroffen. Der
Cs-Dampfdruck im LampengefaO wurde konstant gehalten, indem die Temperatur cler kaltesten, den Dampfdrurk bestimmenden Stelle mit einem Olthermostaben eingestellt wurde. Weiterhin wurde die Intensitat der blauen Resonanzlinie mit einer Photozelle (90 AV) gemessen, und der Photostrom als
Regelgrofie zur Stabilisierung iiber die Anodenspannnng des Lampen-Hochfrequenzsenders benutzt (s. Abb. 2).
8 ) Die Jenaer Glaswerlre Schot,t 11. Ucn., hkinz, stellten freundlicherweisc allialifcstcs
Glas SM 157 zur Verfiigung.
H . Bueka, H . Kopjerniunn
ti.
E. W . Ollen: Quudrupolnzomente run CsrJa r i i d Csl3'
45;
Die Cs-Isotopen wurdeii in salpetersaurer Losung geliefert 2). Nach Umsetzung in Chlorid wurden diese mit Bariumazid (BaN,) im Hochvakuum
unter Erhitzen bis .500" C reduziert und in das ResonanzgefaB eindestilliert.
Um mit Rucksicht auf die Radioaktivitat des Cs13i mit moglichst geringeii
Mengen auszukominen, wurde das CsCl mit der 1OOfaclien Menge RbCl als
Traier fur die Reduktioii
versetzt. Das Rubidium
diente weiterhin als Puffer gegen die unvermeidliche Aufzehrung im Glas.
Es wurde ausgegangen
von 3 mg RbCl und insgesamt etwa 30,ug CsCl
des Isotopengemisches mit
einer Aktivitat von 1mC.
Die Aktivitat des abgezogenen ResonanzgefaBes
betrug 0,2 mC, entsprechend einer Menge von
etwa 2,ug pro Isotop. Aus
den beobachteten relativen Intensitaten cler
Hochfrequenziibergange
fur die drei Isotopen ist
ersichtlich, daB keine Abb. 2. SchematischeZeichnung der Apparatur. Li LichtgroBeren Mengen stabiles quelle, LAbbildende Linsen, P Polarisationsfilter, B IllauCs bei der Reduktion ein- filter (Schott 13G 12); HF Hochfrequenzspule, Ph Photozur Stabilisierung der Lichtquellenintensitlt,
getragen wurden. Das zelle
R Resonanzgefafi, M Multiplier; A Asbestkasten, H z HeiResonanzgefaB bestand zung, V Ventilation, P?,.
Pumpwerk, K Kontaktthermometer
aus Jenaer Gerateglasg)
und hatte die Form eines
Woodschen Homes, um strorende Spiegelungen zu vermeiden. Die Spitze
tauchte in ein auf 0,l" C geregeltes olbad eiii. Den ubrigen Teil des ResoiianzgefaRes umgab ein geheizter Asbestkasten, dessen Temperatur etwas
hijher als die des olbades war, so daB letztere den Dampfdruck bestimmte
(s. Abb. 2). Bei den vorliegenden Abmessungen wurde das Maximum an
Resonanzlicht bei einem Cs-Dampfdruck von etwa
Torr erreicht, der sich
in Anwesenheit der hundertfachen Menge R b erst bei einer Temperatur von
140" C einstellte, wahrend fur reines Cs dieser Sattigungsdruck schon bei
70" C erreicht wird. Ein EinfluB des groBen Rb-Dampfdruckes auf die
Polarisationsverhaltnisse wurde nicht beobachtet lo).
Das Hochfrequenzfeld, das die magnetischeii Hochfrequenzubergange
induzierte, wurde von einem selbsterregten Sender geliefert, dessen Frequenz
kontinuierlich verandert werden koiinte und in dessen Schwingspule sich das
ResonanzgefaB befand. Bei der erforderlichen Hochfrequenzfeldstarke von
9, Auf die Vcrwendung eines Gpezialglases konnte hier verzichtet werden, da das
Resonanzgefiili nicht der starken Brlastung der Gasentladung ausgesetzt war.
lo) P. P r i n g s h e i m , Fluorescence und Phosphorescence, Part. I, (lap. I, Kew
York 1919.
44
Annalen der Physik. Y. Folge. Band 4. 1959
etwa 1Oe konnte der Gefahr, daB bei dem relativ hohen Dampfdruck im Resonanzgef8;B eine Hochfrequenzentladung zundete, durch eine geeignete Geometrie der Schwingspule begegnet werden. Der Sender wurde in bekannter
Weise durch eine 35 Hz-Rechteckmodulation ein- und ausgeschaltet, urn die
gesuchte, durch die Hoch frequenziibergange bewirkte Anderung des Resonanzlichtes von etwa 1% gegen unkontrollierbare, langzeitige Schwankungen
abzuheben. Das Signal, jetzt identisch mit der 35 Hz-Modulation des Multiplierstroms, wurde verstarkt, phasenempfindlich gleichgerichtet und mit
einem Schreiber registriert. Das Erdfeld wurde durch zwei H e l m h o l t z spulen auf etwa 0,O.i Oe kompensiert.
Messungen
I n den Frequenzbereichen um 90, 70 und 50 MHz wurden die oben eru-ahnten 3 Liniengruppen gefunden. Die entsprechenden Registrierkurven
(Abb. 3,4, 7) zeigen im oberen Ubergang ( F = 5 ++ F = 4) drei gut getfrennte
Abb. 3. Registrierkurve zwischen 78 und 97 MHz. Die drei Hesonanzen a, b, c entsprechen
dem obergang von F= 5- F = 4 fur die drei Isotopen C P 3 , Cs135, C's137; 111. A. = magnetische Aufspaltung der betreffenden Isotopen. Signalrauschverhaltnis im Maximum der
Linie a etwa 70 : l; Zeitkonstante 13 see; Frequenzvorschub etwa 5 kHz/sec
Maxima, im mittleren Ubergang ( F = 4 ++ P = 3 ) eine eben noch erkennbare
Auflosung der Maxima, und im unteren Ubergang ( F = 3 ++ F = 2) eine
unaufgeloste Uberlagerungskurve. Da durch die Zeitkonstante der Registrieranordnung, die bei einem Frequenzvorschub von 5 bis 8 kHz pro Sekunde
etwa 13 Sekunden betrug, die Kurven im FrequenzmaBstab etwas verschobeli
sind, wurde abwechselnd bei fallender und steigernder Frequenz registriert.
Auswertung
Fur den oberen Ubergang, der zunachst diskutiert sei, wurden als Mittelwerte aus 7 solchen Messungen die Maxima abgelesen bei
a
b
c
(82,92 & 0 , l ) MHz
(89,40 & 0,2) MHz
(92,74 5 0:3) MHz.
H. Bucka, H . Kopfermaiin
ti.
E . W . Ottcn: Wuadrupolrnomenle
m i i Cs135
tdnd
Cs137
45
I n folge der gegenseitigen Uberlappung der Linien entsprechen die abgelesenen Maxima und relativen Intensitaten nicht den wirklichen Ubergangsfrequenzen und den wirklichen relativen Intensitaten. Fur die genaue Analyse
ist die Kenntnis der Linienform S ( v )wichtig, die fur cine freistehende Linie
bei nicht zu starker Hochfrequenzverbreiterung gegeben ist durch
mit v,, = Resonanzfrequenz, dv = Halbwertsbreite, Hl = Hochfrequenzfeldstarke, K = Konstante.
Die Halbwertsbreite betrug bei obigen Messungen 3 MHz ; die geringe
Verbreiteruiig gegenuber der natiirlichen Halbwertsbreite, die zu 2,7 MHz
bestimmt wurtie, gestattet im Rahmen der MeBgenauigkeit die Anwendung
von (3). Da wahrend der Messungen die Hochfrequenzspannung am Schwingkreis (aus meBtechnischen Grunden) konstant gehalteii wurde, fie1 die Hochfrequenzfeldstarke umgekehrt proportional mit der Frequenz ab. Fur die
tfberlagerungskurve dreier Linien ergibt sich d a m unter Beriicksichtigung
dieser Frequenzabhaiigigkeit der Feldstarke
worin vo vop, yo,, die wirklichenUbergangsfrequeiizen uiid a,p, y die wirklichen
relativen Intensitaten bedeuten. Indem man zunachst die unkorrigierten
Werte in diese Formel einsetzt, lassen sich sukzessive die (recht geringen)
Korrekturen ausrechnen. Die Uberlappungen tragen zu diesen Korrekturen
bis zu 1.50 kHz bei, die Frequenzabhangigkeit voii Ifl bis zu 40 kHz. Die auf
die einzelneii Linien entfallenden Korrekturbeitrage und die so erhaltenen
Werte fur die Ubergangsfrequ,wzen und relativeii Intensitaten sind aus
Tab 3 zu entiiehmen:
'J'abelle .3
Analyse der MeBergebnisse a m Gbergang F = 5 ++F = 4
Resonanzlink
beobachtete
82,92
0,l
89,40 5 0,2
92,74 =: 0,3
8'2,93 5 0,l
Da die Bestimmung des Maximums einer freistehenden, symmetrischen
Linie mit bedeutend grorjerer Genauigkeit moglich ist, als die Ablesung eines
Maximums der Uberlagerungskurve, konnten uiiter Benutzung der bisher
gewonnenen Daten noch genauere Werte fur die Ubergangsfrequenzeii wie
Iolgt erhalten werden: Die Linie b bzw. c wurde zeichnerisch freigelegt, indem
die jeweils nach (4) berechneten Beitrage der beiden iibrigen Linien a und c
bzw. a und 6 abgezogen murden. Das Maximum lieB sich dann als arithmetisches Mittel jeweils der zwei Frequenzen bestimmen, bei denen das
Signal rechts und links vom Maximum die gleiche Hohe hatte. Auf diese
Weise konnten aus einer Linie etwa 10 Informationen uber die Lage des
46
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 4. 1959
S(willk.
Abb. 5
63
68
73
MHz
-4bb. G
Abb. 1. Registrierkurve des U'bergangs F = 4 <-* P = 3 im Frequenzbereich 62 bis
76 MHz. Man erkennt noch die Lage der einzelnen Isotopenkomponenten. Signalrauschverhlltnis etwa 2 0 : l ; Zeitkonstante 30 sec; Frequenzvorschub etwa 7 kHz/sec. Abb. 5
bzw. 6 zeigen die theoretischen U'berlagerungslrurven dieses Uberganges fur die moglichen Zuordnungen I bzw. 11. Die Registrierkurve zeigt Ubereinstimmung mit Abb. 5
entsprechend Zuordnung I
Ahb. 7
45
50
55
MHZ
Ahb. 7. Kegistrierkurre dcs Uhergangs F = 3 e F = 2 im Frequenzbereich 45 bis
59 MHz. Die einzelnen Isotopenkoniponenten sind nicht niehr aufgelost. Signalrauschverhaltnis etwa 100: 1 ; Zeitkonstante 30 see; Frequenzrorsch~!betwa 6 kHz/sec. Abb. 8
bzw. 9 zeigen die theoretischen Uberlagerungskurven dieses Uberganges fur die beiden
mfiglichen Zuordnungen I bzw. 11. Der Vergleich mit der Registrierkurve bestiitigt
wiederum Zuordnung I
48
Aniialen der Playsik. Y. Folge. Band 4. 1959
Maximums gewonnen werden. AuBerdem ist die einzelne Information, die
man aus den Flanken gewinnt, sehr vie1 besser als die aus dem Maximum,
da der durch das Rauschen entstehende Fehler in der Frequenz umgekehrt
proportional der Steilheit der Kurve ist. Die Linie a dagegen, die dem Cs133
zuzuordnen ist, wurde am stabilen Reinisotop genau vermessen. Die beschriebene Auswertungsmethode fuhrt zu folgenden genaueren Ergebnissen fur die
Ubergangsfrequenzen F = 5 t,F = 4:
a'
(82,93 f 0,03) MHz ( C S ~ ~ ~ )
b'
(89,42 f 0,05) MHz
c'
(92,99
0,05) MHz.
Zuordnung
Die Zuordnung von Linie b' und c' konnte an den beiden unteren Ubergangen wie folgt entschieden werdenll). Aus der Differenz der bekannten
magnetischen Aufspaltungen (Tab. 2) und den ermittelten Frequenzen b', c'
konnen nach (2) fur den Ubergang F = 5 t,F = 4 - je nach Zuordnung folgende B-Faktoren berechnet werden :
Zuordnung I: Linie b' +
und Linie c' + Cs13'
B, ( C S ~=
~ ~(+
) 2,19 f 0,09) MHz
B, (Cs13') = (+ 2,23 f 0,09) MHz oder
Zuordnung 11: Linie b' + Cs13' und Linie c' + C S ' ~ ~
BIZ(CS~") = (+7,24 f 0,09) MHz
B,, (Cs13') == (- 2,76 f 0,09) MHz.
Fur beide Alternativfalle wurden die Ubergangsfrequenzen der beiden unteren
Ubergange ausgerechnet und die Uberlagerungskurven nach (4) gezeichnet
(s. Abb. 5, G und 8, 9). Der Vergleich mit den Registrierkurven zeigt,
daB die Zuordnung (I) richtig ist. Eine zur Kontrolle vorgenommene grobe
Analyse der Messungen am mittleren Ubergang ergab nach (2) auch eine
quantitative Ubereinstimmung der A - und B-Faktoren bei beiden Isotopen
mit der Zuordnung I innerhalb cler Fehlergrenzen von 0,3 MHz. Die Berechnung der Quadrupolmomente aus den A - und B,-Faktoren nach (1) miter
Elimination von (F3).,
liefert
Q ( C S ~=
~ ~(+
) 0,049 f 0,002) lo-% em2
Q (Cs13') = (f 0,050
0,002)
em2.
+
-
Eine S t e r n h e i m e r Korrektur12) der Quadrupolmomente wurde nicht vorgenommen.
_.
I n der vorlaufigen Mitteilung') wurden Linie b' dem Cs'35 und c' dem Cs'37 zugcordnet, gestiitzt auf die Tatsache, daR trotz gleicher Haufigkeit der Isotopen Linie c'
stets schwacher als b' auftrat. Die Annahme wurde damit begriindet, daIJ die optische,
aus 2 Hfs-Komponenten bestehende Absorptionslinie infolge der groneren Hfs-Aufspaltung des Grundzustandes des C S ' ~weiter
~
auRerhalb des Zentrums der anregenden Linie
des Cs133liegt als die des Cs135. Dieser Unterschied in der optischen Anregung sollte sich
mit steigender Temperatur der Lichtqnelle durch Selbstabsorption vermindern, wie beobachtet wurde.
12) R. S t e r n h e i m e r , Physic. Rev. 95, 736 (1964).
11)
H . Brrclicc, H . Kopfei i i i u i i u
11.
E. IF. Olleii:
&iindrzLP0ii,loi/rfllte
cuii CslS5 u i i d Cs'j7
4'3
Tabelle 4
%osannnenfassung clcr espcriinentellen Ergebnisse. Die Wcrte i n eeltigen Blammern
wurden zur Kerechnung der Quadrupolmomente nicht herangezogen. I n der Zeile fur
( 's133sind zuni Vergleich die schon r o n A l t h o f f 4 ) bekannten Werte in runden Klammern
angegeben
I
I sotop
( 's133
( 's135
( 's137
,
I
v5,$ in NHz
zeichn. Ausnertg.
82,93 & 0,03
(82,86 0,05)
89,42 I0,05
92,99 5 0,05
I
v ~ in, 1IHz
~
66,42
y
0,06
(66,46 :
3 0,05)
[69,6 j
: 0,3]
[72,3 j
: 0:3]
I
v3,2 in 3IHz
+
49,94
0,03
(49,90 3: 0,05)
QuadrupolmoImente &(10-**cm2)
- 0,0036 & 0,0013
(-- 0,003 & 0,002)
0,049 i 0,002
0,050 i 0,002
+
+
Die Deutsche Forschungsgemeinschaft stellte in dankenswerter Weise
rerschiedene MeIjinstrumente zur Verfiigung. Der Akademie der Wissenschaften zu Heidelberg gilt unser Dank fur finanzielle Uiiterstutzung dieser
-4rhei t .
I€ e i d e 1b e r g , I. Physikalisches Institut der Universitat.
Hei der Retlaktion eingegnngeu am 2.5. Februar 1959.
bun. Physik. 7 . Folxe, Bd. 4
4
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